Многочастичные и коллективные процессы при взаимодействиях сильного лазерного поля с плазмой тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

о

Российская академия наук

институт общей физики

На правах рукописи УДК 533.931

Романовский Михаил Юрьевич

МНОГО ЧАСТИЧНЫЕ И КОЛЛЕКТИВНЫЕ ПРОЦЕССЫ ПРИ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ СИЛЬНОГО ЛАЗЕРНОГО ПОЛЯ С ПЛАЗМОЙ

01.0421 - лазерная физика

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва 1998

Работа выполнена в Институте общей физики РАИ

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук,

С.Ю.Гусъков

доктор физико-математических наук, профессор

Л.Н.Пятницкий

доктор физико-математических наук, профессор

ААРухадзе

Ведущая организация: ГП "Всесоюзный научно-исследовательский институт физико-технических и радиоизмерений"

в " И, " часов на заседании Диссертационного совета Д-003.49.01 при Институте общей физики РАН по адресу: 117942 Москва, ул.Вавилова, 38

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института общей физики РАН

Зашита состоится

.. » сли^я

.1998 г.

Автореферат

Ученый секретарь Диссертацией""™ С<тртл к.ф.-м.н.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Теоретический интерес к проблемам действия на вещество электромагнитного поля с амплитудой большей, чем внутриатомная1 существовал с начала 30-х годов. В практическую плоскость этот интерес перешел около десяти лет назад после создания лазерных установок, генерирующих в максимуме импульса излучения поле со сравнимой или большей амплитудой.

Актуальность исследований процессов взаимодействия мощного электромапгатно!« поля с веществом, в том числе многочастичных и коллективных, которые составили предмет настоящей работы, обусловлена, в первую очередь, рядом совершенно новых физических явлений, составляющими суть этого взаимодействия. Такие экспериментально наблюдаемые физические объекты, как канал, свободный от электронов, образованный при самофокусировке и самоканалировании излучения, вообще не встречались ранее, так как не существуют в природе, а искусственно создаяыми прежде быть не могли. Процессы взаимодействия поля с веществом нетормозной и нетуннельной природы, хотя и имеют аналоги (процесс стохастической генерации гармоник, рассмотренный во второй главе, по существу представляет из себя однуляторное излучение в стохастическом ондуляторе), но настолько специфичны именно для сильного поля, что актуальность их рассмотрения также несомненна, как и актуальность собственно коллективных процессов в сильном поле - таких, как гидро- и термодинамика плазмы при удержании и/или в структуированном Z-пюIчe, различных двух- и многочастичных процессов. Это обусловлено, в первую очередь, возможностью создания резко неравновесных сред. Процессы, которые могут идти в гаких средах - реакция термоядерного синтеза в малом объеме в течении достаточно длительного времени, торможение-ускорение электронов вихревым электрическим полем структурированного £-пшна, упоминавшееся излучение типа генерации гармоник и другие в иных условиях просто невоспроизводимы. Соответственно, и

Обычно под внутриатомным понимают поле протона, создаваемое им на тасстоянии первого Боровского радиуса. Это поле также часто шенуют сильным и (сверх)мощным.

физика их довольно сильно отличается от той, которая работает при взаимодействиии более слабых электромагнитных полей с веществом. Поэтому весьма важно было установить адекватные физические модели рассматриваемых процессов и исследовать их аналитически и численно. Полученные в результате подобных расчетов разумные количественные оценки являются главным основанием для развертывания уже широкомасштабных экспериментальных исследований.

Дополнительным свидетельством актуальности исследований взаимодействия сильного поля с веществом служит рост числа лазерных установок, генерирующих сильное поле. Если в конце 80-х годов их было две, то сейчас во всем мире их насчитывается несколько десятков, и количество это продолжает расти. Часть свехбольших лазерных установок ("Нова" в США, "Вулкан" в Англии и другие) частично переводятся в режим генерации коротких импульсов сильного поля. В орбиту исследований вовлекаются все новые объекты: уже несколько научных 1рупп планируют экспериментально исследовать возбуждение ядер сильным лазерным полем, и тд.

Исследования многочастичных и коллективных процессов в микрополях актуальны как в астрофизике (уточняют скорости ядерных слияний внутри звезд, что может существенно повлиять на временную картину звездной эволюции), так и ео вполне земной спектроскопии плазмы различной природы. В частности, исследования магнитного микрополя актуальны для неравновесной плазмы, где оно может быть (аномально) велико и стабильно. Это приведет к значительному изменению части процессов, протекающих в такой плазме: уширению спектральных линий излученя ионов, трехчастичной рекомбинации, и других.

Целью диссертационной работы являлось теоретическое исследование коллективных взаимодействий сильного

электромагнитного поля с веществом: гидро- и термодинамики плазмы под действием сильного поля, а также двух- и многочастичных элементарных процессов в плазме в присутствии такого поля. Основное внимание было уделено тем эффектам, наблюдение которых возможно на имеющихся экспериментальных установках на фоне уже известных явлений.

Научная новизна. Впервые исследована задача удержания плазмы мощным лазерным излучением с целью создания активных сред плазменных лазеров и управляемого термоядерного синтеза, а также задача структурирования самостягавающегося плазменного разряда стоячей электромагнитной волной. Предсказаны и описаны новые физические эффекты взаимодействия вещества с сильным электромагнитным полем: вынужденная генерация электромагнитного ондуляторного излучения структурированным Х-пинчом, ионизация и возбуждение атомов ударами осциллирующих электронов, хаотическая генерация гармоник, изменение амплитуды и спектра томсоновского рассеяния (в циркулярно-поляризованном поле), возбуждение ядер и другие, В физически наиболее интересном случае линейно-поляризованного лазерного излучения установлена функция распределения скоростей электронов, которые они имеют в момент соударения с ионами. Впервые исследовано динамическое влияние электрического микрополя плазмы на процесс слияния ядер и трехчастичную электрон-ионную рекомбинацию. Установлено распределение магнитного микрополя в неравновесной плазме.

Практическая ценность. Развитая теория удержания и нагрева плазмы в замкнутой и полузамкнутой полости, образованной мощными лазерными пучками, открывает совершенно новые возможности для реализации процесса управляемого термоядерного синтеза (УТС). Энергетический порог в развитой схеме УТС намного ниже, чем в разрабатываемых схемах инерциалыюго лазерного и магнитного УТС. Развитая теория структурирования Х-пинча стоячей электромагнитной волной суть новая схема продольного электронного ондулятора, что позволяет создать на его основе компактный лазер на свободных электронах в диапазоне длин волн вплоть до мягкого рентгеновского.

Ионизация ударами осциллирующих в сильном поле электронов должна учитываться при определении ионного состава плазмы и ее температуры вместе с другими механизмами. Процессы стохастической генерации гармоник, уменьшения сечения Томсоновского рассеяния и прямого возбуждения ядер составляют новые принципы диагностики сильного поля в веществе. Эта диагностика может быть использована при интерпретации экспериментов как дополнительный канал независимых измерений, а в ряде случаев - и как основной.

Влияние электрического микрополя практически важно учитыва-при расчете и интерпретации процессов ядерных, слияний внутр звезд, а также при трехчастичной электрон-ионной рекомбинаци Магнитное микрополе в неравновесной плазме может дава: значительный, а, зачастую, и главный, вклад в уширеш спектральных линяй коков, особенно при электронных переходах б< изменения главного квантового числа.

Защищаемые положения.

1. Предложение об удержании плотной горячей плазмы (в том числе плотностью много больше критической) пондеромоторной сило лазерного излучения в компактной замкнутой или полузамкнуто полости, сформированной мощными лазерными пучками. Компенсаци давления горячей плазмы внутри полости, сформированной лазерным: пучками, происходит за счет реактивной силы при вытекании част: плазмы "сквозь" лазерные пучки. Время удержания плазм! пондеромоторной силой может значительно превышать врем, инерциального удержания.

2. Критерий устойчивости удержания горячей плотной плaзм^ пондеромоторной силой мощного лазерного излучения. Показано, чп устойчивость определяется самофокусировкой этого излучепш Установлены требования, налагаемые на интенсивность лазерной излучения, при выполнении которых процесс удержания устойчив.

3. Динамика Х-анича, в котором соосно существует стоячая волн; электромагнитного поля. Эта динамика определяется неустойчивостьн типа перетяжки, возникающей в узлах стоячей волны, и соотношением электрического поля стоячей волны и магнитного поля пинча. Пр* достаточной амплитуде стоячей световой волны возникает регулярная структура с чередующимися областями сжатия и расширения г-пинча Вихревое электрическое поле такого пинча оказывается модулированным вдоль его оси, что создает эффект продольной: ондулятора для дрейфовых электронов или для внешнего пучка электронов, вводимого в такой пинч соосно.

4. Определение диапазона интенсивпостей лазерного излучения и параметров плазмы, при которых происходит эффективная ионизация и возбуждение осциллирующими электронами, ранее оторванными от этого же атома.

5. Эффект динамического ускорения термоядерных реакций вследствие существования электрических микропояей в плазме. Этот эффект может объяснить отличие скоростей термоядерных реакций внутри звезд от скоростей, вычисленных по закону Гамова.

Увеличение среднего магнитного микрополя в горячей неравновесной плазме но сравнению с соответствующим микрополем в равновесной плазме, рассчитанным по закону Хольтсмарка.

6. Предложения о применении развитой в диссертации теории многочастичных и коллективных взаимодействий сильного поля с веществом для:

- достижения условий термоядерного синтеза в дейтериево-тритиевой плазме, удерживаемой лазерным излучением, при энергиях значительно меньших, чем необходимо для инерциального термоядерного синтеза;

- создания активной среды рентгеновских лазеров с ударной накачкой на основе плазмы тяжелых ионов, удерживаемой пондеромоторной силой;

- создания эффективного компактного лазера на свободных электронах с длиной волны генерации в диапазоне длин волн вплоть до мягкого рентгеновского на основе г-пинча, структурированного пондеромоторной силой соосной стоячей электромагнитной волны.

Апробация работы и публикации. Основные материалы диссертационной работы докладывались и получили положительную оценку специалистов на международных конференциях:

- по когерентной и нелинейной оптике (Минск, 1988);

- 'ЪЛ5Е1Г5-90" (Сан-Диего, США, 1990) и "ЬА8Г.Я'8-93" (Лейк-Тахо, США, 1993);

- 11-ом (ЙоркДнглия, 1990), 111-ем (Шлирзее, Германия, 1992), ГУ-ом (Вильямсбург, США, 1994) Коллоквиумах по рентгеновским лазерам и У-ой Конференции по рентгеновским лазерам (Лунд, Швеция, 1996);

- по коротковолновым лазерам и их применению (Самарканд, 1990);

- по коротковолновому излучению и его применениям (Звенигород, 1994);

- 24-ой Европейской конференции по физике плазмы и управляемому термоядерному синтезу (Берхтесгадеи, Германия, 1997);

- 6-ом международном симпозиуме по лазерной физике (Прага, Чехия, 1997).

Материалы диссертации докладывались также на семинарах отдела колебаний и отдела когерентной и нелинейной оптики ИОФАН, квантовой радиофизики ФИАН, на физическом факультете МГУ и ряде других научных учреждений, в т.ч. зарубежных. Основное содержание диссертации опубликовано в 25 работах (1 тезисе доклада, 23 статьях и 1 книге).

Структура н объем работы. Диссертация состоит из введения, шести глав, раздела "Основные выводы и результаты диссертации" и списка цитированной литературы. Объем диссертации - 289 страниц, включая 34 рисунка, 1 таблицу и список литературы из 267 библиографического наименования.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении определено место работы в спектре современных физических исследований, ее цель, актуальность, практическая значимость. Сформулированы защищаемые положения.

В первой главе диссертации рассмотрены коллективные процессы ионизации и возбуждения атомов и ионов и иагрева плазмы. Для сильного линейно-поляризованного лазерного поля рассчитана частота вынужденных электрон-ионных соударений в плотных газах [1 Д. Осциллирующие в сильном лазерном поле электроны имеют в момент соударения с ионами функцию распределения по скоростям ((V), весьма сильно отличающуюся от максвелловской. На это впервые обратили внимание для поля СВЧ-диапазона А.В.Игнатьев и АА.Рухадзе. Применимость этой функции для расчета элементарных процессов в лазерном поле возможна при значительном превышении скорости осцилляции электронов над их тепловой скоростью [3].

Аналитически рассчитаны с помощью функции Цу) скорости ионизации и возбуждения ударами осциллирующих в сильном поле

электронов изначально плотных газов, в которых такие электроны испытывают несколько соударений с ионами за один период осцилляции

[3.4]. В изначально разреженных газах электроны соударяются только со ."своим" ионом: процесс ударной ионизации и возбуждения происходит на единичном атоме. Для этого случая также рассчитаны скорости ионизации и возбуждения 15,6]. Развитая теория

[4.5] хорошо согласуется с имеющимися экспериментальными данными.

Аналитически исследован нагрев электронной компоненты плазмы за счет электрон-ионных соударений в сильном лазерном поле [7,8]. Оказалось, что при больших скоростях осцилляций процесс "нагрева" электронов, т.е. возрастания хаотической составляющей их движения, в сильном поле становится многочастичным. Рассчитанные для конкретных плазм температуры оказались в согласии с имеющимися экспериментальными результатами.

Результаты главы 1 используются в последующих главах при расчетах параметров рентгеновских лазеров [9,10].

В главе 2 рассмотрены нелокальные процессы взаимодействия сильного поля с частицами плазмы. Показано, что в сильном циркулярно-поляризованном лазерном поле возникают структуры, в которых электрон обращается по орбите вокруг иона, причем радиус такой орбиты обычно гораздо больше соответствующего боровского радиуса (для водородоподобного иона) [11]. При этом сечение томсоновского рассеяния такого излучения меньше, чем для свободных электронов плазмы. Максимально возможно уменьшение сечения в 9 раз, при этом длительность сигнала рассеяния излучения на таком электроне также уменьшается. Получено точное аналитическое решение плоской задачи. В спектре рассеяния могут появляться неионные сателлиты. Рассмотренный эффект позволяет диагностировать амплитуду сильного поля по изменению сечения томсоновского рассеяния и его спектра.

В сильном линейно-поляризованном лазерном поле при длине осцилляции электрона большей чем расстояние между ионами, за период лазерного излучения происходит несколько соударений с малыми изменениями энергии электрона. Тем не менее электрон излучает при каждом таком соударении, излучение от всех соударений за период лазерного излучения складывается. Образуется ондулятор, в котором цикл ускорения-торможения электрона имеет случайную

длительность. Оказывается, что такой спектр ондуляторного излучения упругого рассеяния электронов, осциллирующих в сильном лазерном поле, на ионах, имеет достаточно широкий максимум, пик которого приходится на частоту, большую лазерной в число количества соударений на периоде лазерного излучения. Происходит как бы стохастическая генерация гармоник. По максимальной частоте этого спектра можно опять-таки судить об амплитуде сильного лазерного ноля. Задача решена аналитически [12,13]. Предложено использовать рассмотренные эффекты для диагностики взаимодействия субпикосекундных импульсов сильного лазерного поля с веществом [14].

В главе 3 рассмотрено возбуждение ядер под действием сильного лазерного излучения. Вначале аналитически исслсдустся кулоновское возбуждение четно-четных ядер для возможного применения в у-лазере в диапазоне энергии квантов стимулированного излучения в десятки кэВ. Источником накачки - потока тяжелых заряженных частиц -является канал, образующийся при самофокусировке сильного лазерного поля. После того, как электроны будут выброшены из канала пондеромоторной силой лазерного излучения, оставшиеся ионы начинают расталкивать друг друга. Если длительность лазерного импульса достаточно велика для того, чтобы это расталкивание перешло в вылет ионов из канала, можно получить радиально расходящийся мощный плотный поток тяжелых заряженных частиц с довольно значительными энергиями. Эти частицы, бомбардируя ядра окружающего канал вещества, могут возбуждать короткоживущие, в том числе коллективные, состояния этих ядер. Механизм возбуждения здесь - просто кулоновский удар.

В качестве нижнего рабочего состояния у-лазера следует использовать медленно заселяемый из основного состояния уровень, чтобы, в то же время, он быстро очищался (так как схема несамоограничеыного лазера предпочтительнее). Для этого подходит первый возбужденный октупольный уровень 3-. При этом верхним рабочим уровнем может быть первое состояние 2+ одной из высших ротационных полос деформированных ядер. Для чисто квадрупольных возбуждений есть только одно четно-четное ядро-исключение из этого правила. Это ядро кальция 40Са, где уровень 2+ лежит на 168 кэВ выше уровня 3-. Инкремент усиления у-излучения в предложенном

усилителе может достигать нескольких единиц на см для энергии когерентных г-квантов в десятки кэВ [15].

Другая часть главы 3 посвящена теории прямого возбуждения и распада систем, связянных центральным потенциалом, а сильном лазерном поле [16]. Развитая аналитическая теория использована для оценки возможности прямого лазерного возбуждения ядер и субъядерных систем. При наличии собственного внутреннего движения (вращения) в системе частицы, связанной в центральном потенциале, сильное лазерное поле может возмущать это собственное движение. Если представить систему в виде частицы с массой т и зарядом ч, обращающейся с частотой П по определенной орбите (для простоты круговой радиуса го), то за полпериода лазерного излучения она приобретет дополнительный угловой момент ДМ = тг и/2 (ы - круговая частота лазерного излучения). В наиболее очевидном случае циркулярно-поляризованного поля (как и в первом разделе) приращение углового момента происходит равномерно по периоду (здесь и везде далее для простоты полагаем, что вектор Й параллелен волновому вектору лазерного поля, т.е. обе циркуляции -Й и и соосны). Энергия, которую частица наберет за период Т лазерного излучения, Д Ет ~ 2шг^По. При накоплении эффекта в течении всего лазерного импульса (длительность т.) полное изменение энергии может составить АЕ^. ~ 2тЛ2ы2т.. Эта величина совсем не мала: если рассматривать нижние квадрупольные ядерные уровни, то П соответствует энергии 100 кэВ, и ~ 1 эВ, и ДЕ ~ 40 кэВ при т. ~ 1 пс (го ~ 5-Ю"13 см, ш = тк - массе нуклона).

В результате можно ожидать прямого возбуждения сильным полем квадрулольных состояний ряда четно-четных ядер. Возможен также распад ядер [17]. Излучаемые при релаксации таких возбужденных состояний гамма-кванты также могут бытг, использованы для диагностики сильного поля, так как скорость возбуждения прямо пропорциональна ега интенсивности. Детекция числа свободных нейтронов при процессах лазерно-индуцированного ядерного распада также может дать информацию о поле.

Глава 4 посвящена исследованию многочастичных эффектов, инициированных сильными микрополями в плазме. В первом разделе исследовано влияние электрического микрополя на скорость реакции синтеза ядер в плотной плазме.

Известно, что излучение Солнца и звезд имеет источником реакцию слияния легких ядер. Простая квазиклассическая теория этого эффекта для идеальной плазмы, в которой барьер, преодолеваемый частицами при слиянии, полагался чисто кулоновским, была построена еще Г.Г.Гамовым. В то же время плазма звезд является неидеальной, где средняя потенциальная энергия взаимодействия двух частиц может значительно превосходить их кинетическую энергию. Скорость реакций ядерного синтеза в такой плазме, особенно в реальных астрофизических условиях, определяется в значительной мере некулоновским характером электрического взаимодействия ядер.

Некоторое обобщение теории Гамова - учет влияния на процесс ядерного синтеза как средней, так и случайной силы - было получено аналитически на базе квазиклассической теории [18]. Было рассмотрено прохождение электростатического барьера отталкивания частицей с учетом электрического микрополя плазмы, так как при каждом слиянии ядер кулоновский барьер корректируется как средней, так и случайной силами, последняя определяется микрополем плазмы. Соответственно, ускорение реакции слияния за счет средней силы будет статическим, а за счет случайной - динамическим.

Рассмотренные динамические ускорения реакций слияния ядер за счет действия электрического микрололя на три порядка меньше соответствующего статического ускорения для плазмы, близкой к идеальной. Для сильно неидеальной плазмы астрофизических объектов, таких, как белые карлики, динамическоне ускорение может (значительно) превышать статическое, и являться главным фактором отличия скоростей синтеза ядер от классической скорости Гамова [19].

Во втором разделе аналитически рассмотрена трехчастичная электрон-ионная рекомбинация через высоковозбужденные состояния иона с учетом действия мякрополей плазмы. Эта рекомбинация была рассмотрена первоначально ЛЛЛитаевским для слабоионизованной плазмы, а потом обобщена на случай достаточно холодной плотной плазмы (рассматривался только водородоподобный ион).

В холодной плотной плазме такая трехчастичная рекомбинация преобладает, поэтому во всех расчетах, например рекомбипационной схемы рентгеновского лазера, фигурирует именно ее скорость.

Проблема заключается, однако, в том, что при увеличении плотности в плазме возрастают случайные амплитуды электрического и магнитного микрополей. Последнее слабее действует на рекомбинацию, да и величина его в плазме обычно меньше, чем у электрического микрополя (см. следующий параграф этой главы). Электрическое же микрополе просто разрушает структуру высоковозбужденных уровней ионов в плазме, и канал такой трехчастичной рекомбинации закрывается. Решалась задача, как уменьшается скорость указанной трехчастичной рекомбинации в зависимости от электрического микрополя, и при каких полях (или, что то же, плотностях плазмы) каиал трехчастичной рекомбинации через высоковозбужденные состояния закрывается.

Оказалось, что электрическое случайное микрополе плазмы уменьшает скорость трехчастичной электрон-ионной рекомбинации через высоковозбужденные состояния водородоподобнош иона уже при

'о Л

плотностях зарядов в плазме ~ 10"" см и сравнительно небольших температурах плазмы, порядка нескольких эВ. При дальнейшем увеличении плотности плазмы при постоянной ее температуре это микрополе вообще закрывает канал такой рекомбинации, и единственно возможной становится рекомбинация в сильносвязвнные состояния иона. Критерий запрета такой рекомбинации приблизительно совпадает с критерием неидеальности плазмы, т.е. в неидеальной плазме остается только трехчастичная рекомбинация в сильносвязанные состояния.

Магнитное микрополе само по себе не способно разрушить процесс трехчастичной электрон-ионной рекомбинации через высоковозбужденные состояния. Оно, однако, может (несколько) ускорить эту рекомбинацию при больших температурах электронной компоненты плазмы.

Другой проблемой этого раздела было изучение трехчастичной электрон-ионной рекомбинации через высоковозбужденные состояния неводородоподобных ионов. Наличие сильно заряженного ядра должно "чувствоваться" рекомбинирующим электроном просто в силу того, что его волновая функция в месте расположения ядра - не ноль. Здесь также возможны (значительные) отличия от трехчастичной рекомбинации в состояния водородонодобного иона. Задача исследовалясь методом Томаса-Ферми, модифицированного для ионов.

Оказалось, что при величине заряда иона все еще много меньшем заряда ядра, скорость рекомбинации реального иона может возрастать на десятки процентов сравнительно со скоростью рекомбинации соответствующего эквивалентного водородоподобного иона, что важно при интерпретации экспериментов по рекомбинационной накачке рентгеновских лазеров, особенно при создании плазмы коротким импульсом сильного электромагнитного поля.

Наконец, последний раздел этой главы посвящен аналитическому расчету распределения магнитного микрополя в различной плазме. Во-первых, было показано, что это микрополе в плазме существовует и может быть довольно большим. Во-вторых, электронная компонента плазмы продуцирует гораздо большее микрополе, чем ионная. Распределение амплитуды магнитного микрополя в идеальной равновесной плазме выглядит как распределение Хольтсмарка для электрического микрополя, амплитуда первого в величину естественного фактора у.г/с меньше амплитуды последнего (V -средняя скорость теплового движения электронов, с - скорость света). В-третьих, в неравновесной плазме среднее значение магнитного микрополя может значительно превосходить соответствующее среднее его значение для равновесной плазмы. Одновременно, распределение амплитуды микрополя отличается здесь от хольтсмарковского. Причиной появления сравнительно более сильного магнитного микрополя являются пространственные корреляции скоростей, которые в неравновесной плазме теряют характер дельтаобразных.

Случайное магнитное микрополе может давать зеемановское расщепление уровней, и, при усреднении, дополнительное уширение спектральных линий. Это может (сильно) корректировать форму спектральных линий излучения ионов, особенно в неравновесной плазме для переходов без изменения главного квантового числа.

В последних двух главах рассмотрены приложения исследованых в предыдущих главах физических эффектов. Глава 5 посвящена коротковолновым лазерам с активными средами, инициированными сильным электромагнитным полем.

В первом разделе аналитически исследуются малосигнальные характеристики рентгеновских лазеров с возбуждением ионов ударами осциллирующих электронов. Рассмотрены две схемы

непосредственного возбуждения связанных электронов в ионах ударами электронов, осциллирующих в сильном лазерном поле [3,4], а также схема с возбуждением электронной оболочки иона, возникающим при ионизации внутреннего электрона [1,2]. Первая схема может давать значительный инкремент усиления только в достаточно плотной плазме, что обуславливает накачку достаточно коротковолновыми лазерами (типа КгР). В схеме с ионизацией внутреннего электрона оказывается, что инверсная населенность может существовать, если "над дыркой" в электронной структуре иона остается лишь один электрон. Оценки показывают, что предельная длина волны рентгеновского излучения при когерентном усилении составляет несколько ангстрем при инкременте усиления в несколько единиц на сантиметр [9].

Во втором разделе аналитически и численно рассмотрено ударное усиление в плазме, удерживаемой мощным лазерным излучением [20]. Такая схема имеет преимущество перед обычной схемой рентгеновского лазера с ударной накачкой, в которой активная среда, возникающая при облучении металлической мишени лазерным импульсом, имеет значительные градиенты плотности и быстро разлетается. При удержании же активной среды мощным лазерным излучением последняя стабильна и однородна в течении всего времени удержания. Это позволяет избегать рефракции усиливаемого излучения в активной среде, т.е. качество пучка когерентного излучения улучшается.

В последнем разделе главы рассмотрена теория рентгеновского лазера на свободных электронах на базе Z-пинчa, структуированного стоячей электромагнитной волной [21]. В диссертации представлен новый способ структурирования пинча, в котором используется пондеромоторная сила лазерного излучения. В структурах типа стоячей волны или волны биений возникают узлы и пучности светового поля. В узлах пондеромоторная сила равна нулю, в пучностях она принимает свое максимальное значение; поэтому плазма выталкивается из пучностей.

Построена численная схема для описания гидродинамики структурированного пинча [21]. С ее помощью установлено, что если в плазме создается разряд, то его стенки начинают сжиматься к оси в результате действия мощного поперечного магатного поля, являющимся результатом прохождения электрического тока. Если

величина магнитного поля (или магнитного "давления") сравнима с пондеромоторной смой в пучностях поля, то на "боковых стенках" стоячей лазерной волны магнитная сила сравнивается с пондеромоторной, и процесс схождения оболочки пинча замедляется (он оканчивается или даже начинается расширение в зависимости от соотношения этих сил). В узлах световой волны сжатие, благодаря действию магнитного поля, продолжается. Таким образом, вместо первоначально гладкого пинча . возникает регулярная структура, состоящая из более широких и более узких областей. При этом оказывается модулированным вихревое электрическое поле, ответственное за ускорение зарядов в Х-ттчс. Пучок электронов, проходящий вдоль оси такого разряда (и стоячей электромагнитной волны) испытывает последовательные циклы ускорения-торможения. Если модуляция не очень велика, то такая система структурированного Х-пиича представляет собой продольный ондулятор

[22], При использовании пинча в режиме ондулятора достаточно

компактная система, намного меньшая линейных ускорителей частиц,

позволяет получать когерентное ультрафиолетовое и рентгеновское

излучение. Выходные характеристики такого лазера хуже, чем у

имеющихся рснтгеновсквх лазеров на переходах возбужденных ионов,

однако продвижение излучения в более коротковолновую область здесь

совершенно очевидно (лазер на переходах ионов в режиме

столкновительной накачки не может дать длину волны короче, чем 21

А). При структурировании г-пинча, например, стоячей волной

излучения СО^-лазера, можно достичь длины волны когерентного

излучения 10 А в водородном пинче с низким давлением.

Использование СО -лазера даст относительную ширину линии генерации

-3

соответствующего лазера на свободных электронах не менее 10

[23].

В главе 6 аналитически и численно рассмотрена теория лазерного термоядерного синтеза с силовым удержанием горячей плазмы [24]. На сегодняшний день сформировались два пути решения проблемы УТС - силовой, при котором горячая плазма удерживается (магнитным полем) в течение необходимого для реакции времени, и инерциальный, при котором термоядерные реакции происходят за время, определяемое гидродинамическим разлетом плазмы.

Главное препятствие при силовом удержании - различные

гидродинамические неустойчивости плазмы. Для реализации же схемы инерциалъного удержания должен быть значительно (по сравнению с достигнутым в настоящее время) увеличен энерговклад в мишень. Поэтому актуален поиск схем, в которых плазма достаточно устойчива и необходимая для УТС энергетика может быть реализована на уже существующих лазерах. Такой является схема, в которой термоядерная плазма одновременно и нагревается, и удерживается лазерным излучением. Имеются два основных варианта.

В первом варианте удерживаемая плазма представляет собой вытянутое осесимметричное образование, удерживаемое от поперечного разлета пондеромоторной силой в лазерном пучке трубчатого сечения (или в двух таких распространяющихся навстречу друг другу пучках). В продольном направлении удержание может осуществляться либо пондеромоторной силой двух дополнительных лазерных пучков, перпендикулярных к основным и замыкающих область плазмы с торцов, либо (для незамкнутой с торцов области) инерцией и вязкостью плазмы. Во втором варианте удерживаемая плазма локализована внутри полости, сформированной плоскими пересекающимися пучками, сфокусированными цилиндрическими линзами.

Оказывается, что при удержании плазмы лазерным пучком даже в месте максимальной интенсивности излучения существует плазма с минимальной плотностью электронов п^^. Физика удержания может быть сформулирована следующим образом: пондеромоторная сила лазерного излучения создает профиль плотности между горячей плазмой внутри полости и вакуумом, компенсация импульса частиц плазмы внутри удерживаемой полости происходит благодаря быстрому вытеканию плазмы с плотностью, соответсвующей п сквозь стенки

ешд

полости [20,25],

Распространение удерживающего излучения вдоль границы удерживаемой плазмы определяют три главных эффекта: дифракция, рефракция и поглощение излучения. Дифракция пучка на внутренней границе его с плазмой приводит к тому, что часть излучения отклоняется внутрь плазмы. Поглощение излучения в плазме приводит к увеличению градиента интенсивности пучка и, следовательно, к дополнительной дифракции излучения внутрь плазмы. С другой стороны, вследствие большого градиента плотности плазмы имеется большой градиент показателя преломления, что обуславливает вывод

излучения из плазмы - рефракцию. Если рефракция, с одной стороны, и дифракция (и поглощение), с другой стороны, находятся в некотором балансе, то пучок довольно быстро теряет свое исходное поперечное распределение и в дальнейшем распространяется вдоль границы с плазмой с поперечным профилем, который определяется совместным действием всех трех указанных эффектов. При надлежащем балансе длина удержания плазмы L ^ т.е. та длина, на которой интенсивность лазерного излучения превышает некоторое пороговое значение, может быть больше всех трех характерных длин, определяемых дифракцией на внутренней границе пучка с плазмой, рефракцией и поглощением. В таком случае L ограничивается дифракционной длиной, определяемой градиентом излучения на внешней по отношению к плазме границе пучка, которая может быть весьма велика [24].

Энергия, идущая на naipes плазменного столба, выделяется в занятой плазмой области лазерного пучка и за счет электронной теплопроводности нагревает основной объем плазмы. Полный баланс энергии в плазме сводится к потерям энергии всего объема плазмы на излучение и поглощению лазерного излучения в области пересечения плазмы с лазерным пучком. Установление температуры по всему объему плазмы происходит за времена много короче длительности лазерного импульса. После прогрева температура Т плазмы будет определяться только балансом между нагревом и потерями на излучение. Основным механизмом нагрева будет тормозное поглощение. Скорость теплоотдачи всего объема плазмы Q" определяется прежде всего видом ионов - полностью или частично ионизованных. Чистая водородная плазма для УТС быстро перегревается (канал потерь тепла - только слабое тормозное излучение).

Для обеспечения баланса потерь в случае D-T реакции необходим дополнительный механизм отвода тепла. Это может быть достигнуто: а) существованием в центре плазмы холодного вещества, на которое происходит сброс тепла через механизм электронной теплопроводности; б) добавлением малого количества тяжелой примеси например, благородного газа или пара тяжелого металла, обеспечивающей значительные радиационные и ионизационные потери [24).

Главной неустойчивостью рассматриваемой системы будет

филаментационная самофокусировочная неустойчивость пучка и гидродинамическая неустойчивость плазмы типа изгиба как две стороны одного и того же явления. Численно определены условия, при которых самофокусировочная неустойчивость и неустойчивость типа изгиба не развиваются. Остальные неустойчивости и нелинейно-оптические эффекты пе оказывают решающего влияния на удержание плазмы лазерным излучением.

На скейлинг удерживаемой плазмы будет оказывать влияние в основном самофокусировка излучения удерживающих пучков. При масштабировании также учитывалось, что реальные пучки в пространстве ограничены. Закон масштабирования при степени выгорания термоядерного топлива до 1/10 таков:

Е ~ Ег- п'-а3/Т, f 10''

Здесь Е{ - полная выделившаяся термоядерная энергия, Е -энергия лазерных импульсов, п - плотность удерживаемой плазмы и \ - длина волны лазерного излучения. Численный коэффициент пропорциональности определяется геометрией эксперимента. В геометрии эксперимента с двумя трубчатыми встречными пучками для С02-лазера условие равенства Е{ = £ (физический break-even) выполняется при 167 кДж для водородной плазмы твердотельной плотности [20,25].

Плазму можно предварительно сжать до плотности несколько выше твердотельной - только для полузакрытых плазменных объемов -как в трубчатом пучке, так и в полузакрытой полости цилиндрического сечения, образованной пучками, сфокусированными цилиндрическими линзами, так как разлетающиеся оболочки будут экранировать удерживающее излучение. Плазма с троекратным линейным сжатием сможет быть удержана трубчатыми пучками С02-лазера с энергией физического break-even Е^- = Е, = 5,9 кДж, а критерий промышленной выработки энергии Ej - 50 даст £ * 300 кДж при длительности импульса 7 не - т.е. требования к лазеру накачки для промышленной выработки энергии близки к параметрам многих крупных установок С02-лазеров [20,25].

Наконец, в разделе Основные выводы и результаты диссертации сфомулированы основные результаты работы:

1. Рассмотрены процессы ионизации и возбуждения атомов ударами осциллирующих в сильном поле электронов. Определен диапазон интенсивностей мощного лазерного излучения, в котором скорости ударной ионизации и возбуждения иона ранее оторванными от этого же атома осциллирующими электронами больше скоростей соответствующего туннельного процесса.

2. В рамках классической теории показано, что в сильном циркулярно-поляризованном лазерном поле возникает вынужденное вращение электрона вокруг иона. Этот эффект меняет амплитуду сечения и спектр томсоновского рассеяния.

Установлено, что в линейно-поляризованном поле многократные за период осцилляции электрона в сильном поле упругие соударения с ионами приводят к генерации излучения ондуляторного типа. Определен спектр этого излучения. Максимум спектра определяет среднюю частоту соударений электрона с ионами и амплитуду лазерного поля в среде, что может быть использовано для диагностики сильного поля в плазме.

3. Показана возможность прямого возбуждения сильным лазерным полем квадрупольных состояний ряда четно-четных ядер и возможность распада ядер под действием такого поля. Излучаемые при релаксации таких возбужденных состояний гамма-кванты могут быть использованы для диагностики сильного поля.

4. Установлены условия, при которых в плазме существует значительное случайное магнитное микрополе. В неравновесной плазме среднее значение этого микрополя превосходит соответствующее значение для равновесной плазмы. Распределение амплитуды микрополя в неравновесной плазме отличается от распределения Хольтсмарка, имеющего место в равновесной идеальной плазме.

Установлено, что электрическое микрополе плазмы приводит к изменениям относительных скоростей сталкивающихся частиц плазмы, что ускоряет процесс термоядерного синтеза. Для сильно неидеалыюй плазмы астрофизических объектов это динамическоне ускорение может являться главным фактором отличия скоростей термоядерного синтеза от классической скорости Гамова.

5. Предложена схема рентгеновского лазера с накачкой ударами осциллирующих электронов. Эта схема обеспечивает значительный коэффициент усиления излучения в рентгеновском диапазоне с длиной волны более 10 ангстрем.

6. Показано, что структурирование Z-пинча пондеромоторной силой соосной стоячей электромагнитной волны приводит к пространственной модуляции вихревого электрического поля пинча, что создает физический аналог продольного ондулятора. Это позволяет создать эффективный компактный лазер на свободных электронах с длиной волны генерации в диапазоне вплоть до мягкого рентгеновского.

7. Предложено удерживать плотную и горячую (в том числе термоядерную) плазму за счет действия пондеромоторной силы в лазерном пучке трубчатого сечения или полости коробчатого сечения, образуемой несколькими плоскими пучками, сфокусированными цилиндрическими линзами. В этой схеме время удержания, определяющее длительность эффективной термоядерной реакции, может значительно превышать время инерциального удержания. Установлен скейлинг плазмы, удерживаемой пондеромоторной силой мощных лазерных пучков.

ОСНОВНЫЕ МАТЕРИАЛЫ

диссертационной работы изложены в следующих публикациях:

1. В.В.Коробкин и М.Ю.Романовский. О создании инверсной населенности газовой среды оптическим нолем сильнее внутриатомного// В книге: ХШ международная конференция по когерентной и нелинейной оптике. Тезисы докладов. Минск. 1988. Часть 1. С375-376.

2. В.В.Коробкин, М.Ю.Романовский. Ионизация внутренних электронов атомов - новый способ создания инверсной населенности для генерации излучения в рентгеновском диапазоне спектра// ИзвАН СССР Сер.Физическая. 1989. Т.53. С.803-808.

3. M.Yu.Romanovsky, I.N.Knyazev, and V.V.Korobkin. X-ray laser directly excited by osciüating electrons// Inst. Phys. Coal.

Ser. No 116. ЮР Publishing Ltd, Bristol, UK. 1991. P .29-37.

4. ИЛ.Князев, В.В.Коробкин, М.Ю.Романовский. Рентгеновский лазер с холодной активной средой, созданной прямым возбуждением ионов ударами электронов, осциллирующих в суперъярком лазерном поле// Изв. АН СССР Сер.Физическая. 1991. Т.55. С.8И-817.

5. В.В.Коробкин, М.Ю.Романовский. Ударная самоионизация и самовозбуждение единичного атома в суперъярком лазерном ноле// Письма ЖЭТФ. 1991. Т.53. С.493-495.

6. V.V.Korobkin and M.YuAomanovsky, eds. Short wavelength lasers and their applications// Nova Science Publishers Inc. NY, USA. 1992, P. 1-437.

7. M.YuIlomanovsky. On the long-wavelength limit of the electron-ion collisions frequency in plasmas// Raport Laboratoire de Physique des Milieux Ionizes. Ecole Politechnique. PMI 3094. 1995. P.l-15.

8. M.YuJRomanovsky. Problem of collisional plasma heating by means of superstrong laser radiation: post-pulse recombination// Proc. of SPffi. 1995. V.2520. P.347-356.

9. V.V.Korobkin and M.Yu.Romano/iky. New X-ray lasers schemes: toward the bard radiation// Proc. of SPffi. 1992. V.1551. P.234-245.

10. В.В.Коробкмн и МЛО.Романовский. Рентгеновский лазер с накачкой электронами, осциллирующими в суперъярком лазерном поле// Труды ИОФАН. 1993. Т50. С.131-141.

11. V.V.Korobkin, M.Yu.Romanovsky. Reduction of the Thompson scattering cross-section in a strong circularly polarized light field in a plasma with the change of its spectrum. "Quantum-classical" electron// Physics Letters. 1992. V.171A. P.215-219.

12. V.V.Korobkin, M.Yu.Romanovsky. Radiation spectrum of clastic scattering of electrons oscillating in the superbright laser field on ions. Stochastic generation of harmonics// Inst. Phys. Conf. Ser. No 125. ГОР Publishing Ltd, Bristol, UK. 1992. P.443-446.

13. В.В.Коробкин и МЛО.Романовский. Спектр излучения упругого рассеяния электронов, осциллирующих в суиеръярком лазерном поле, на ионах. Стохастическая генерация гармоник// ЖЭТФ. 1993. Т.103. С.1221-1227.

14. М.Ю.Романовский. Новые методы диагностики взаимодействия

суперъяркого оптического когерентного излучения с веществом// Труды ИОФАН. 1995. Т50. С.134-146.

15. M.Yu.Romanovsky, V.VXoiobkin, and A.V.Borovskiy. On the Coulomb excitation of even-even nuclei in the tens of keV region for possible y-lasing using free-electron channeling of powerful laser beams// Inst.Phys.Conf.Ser. No 151. ГОР Publ. Bristol, UK. 1996. P.491-495.

16. M.Yu.Romaiiovsky. On the nuclear excitation and decay by superstrong circularly-polarized laser field// Dynamik, Evolution, Strukturen, Hgs. J.Freund. Berlin: Koster Verlag. P.136-146.

17. M.Yu.Romanovsky. Nuclear excitation and decay at the superstrong laser field// Laser Physics. 1998. V.8. P.107-115.

18. W.Ebeling, APoerster, ILHess, and M.Yu-Romanovsky. Thermodynamic and kinetic properties of hot nonideal plasma// Plasma Phys.Conrol.Fusion. 1996. V.38, PA31-A47.

19. WJEbeling, M.YuJRomanovsky. Microfields and fusion rates for hot dense plasmas// Physica A. 1998. (принято к публикации)

20. V.V.Korobkin and M.Yu.Romanovsky. Scaling of plasmas, heated and ponderomotively confined by powerful laser radiation// Laser and Particle Beams. 1998. V.16. P.l-18.

21. M.Yu.Romanovsky, T.V.Vishnitskaya, V.I.Klimov, and V.V.Korobkin. Z-pinch structured by a standing light wave as a non-coherent radiator and X-ray lasing undulator// Proc. of SPIE. 1994. V.2012. 1'.277-285.

22. Т.В.Вишницкая и М.Ю.Романовский. Z-пинч в стоячей световой волне - ондулятор для рентгеновского лазера на свободных электронах// Труды ИОФАН. 1995. Т.50. С.100-111.

23. M.Yu.Romanovsky and T.V.Vishnitskaya. Output characteristics of room-size free-electron short-wavelength laser based on Z-pinch structured by a standing light wave// Proc. of SPIE. 1995. V.2520. P357-364.

24. Korobkin V.V., Romanovsky M.Yu. Laser thermonuclear fusion with force confinement of hot plasma// Phys.Rev.E. 1994. V.49. P2316-2322.

25. В.В.Коробкин и М.Ю.Романовский. Лазерный термоядерный синтез с силовым удержанием горячей плазмы// Труды ИОФАН. 1995. Т.50. СЗ-33.

/ *

/

:ая академия наук

Романовский Михаил Юрьевич

МНОГОЧАСТИЧНЫЕ И КОЛЛЕКТИВНЫЕ ПРОЦЕССЫ ПРИ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ СИЛЬНОГО ЛАЗЕРНОГО ПОЛЯ С ПЛАЗМОЙ

01.0421 - лазерная физика

Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва 1998

введение

СОДЕРЖАНИЕ

стр. 4

Глава 1. Коллективные процессы ионизации и возбуждения ионов и нагрева плазмы........................................30

I. Введение......................................................................................30

II. Частота вынужденных соударений в плотных газах. Функция распределения электронов по скоростям в момент соударения с ионами........................................................32

III. Ионизация и возбуждение изначально плотных

газов...............................................................36

1Y. Ударная самоионизация и самовозбуждение единичного атома в суперъярком лазерном поле

накачки (разреженный газ)..........................................................39

Y. Нагрев плазмы за счет соударений в сильном

лазерном поле..............................................46

Y1. Выводы к главе 1..............,.......................58

Глава 2. Распределенные процессы взаимодействия сильного поля с частицами плазмы. Новые методы диагностики сильного поля............................................................................................60

I. Введение......................................................................................60

II. Уменьшение сечения томсоновского рассеяния сильного циркулярно-поляризованного светового поля

в плазме с изменением его спектра..........................................62

III. Спектр излучения упругого рассеяния электронов, осциллирующих в сильном лазерном поле,

на ионах. Стохастическая генерация гармоник......................72

1Y. Выводы к главе 2.................................................................82

Глава 3. Возбуждение ядер под действием сильного лазерного поля........................................................................................83

I. Введение....................................................................................83

II. Кулоновское возбуждение четно-четных ядер для возможного применения в у-лазере в диапазоне энергии в десятки кэВ................................................................85

III. Возбуждение и распад систем, связянных центральным потенциалом, в сильном лазерном поле. Прямое лазерное возбуждение ядер и субъядерных

систем..............................................................................................95

1Y. Выводы к главе 3..................................................................122

Глава 4. Многочастичные эффекты, инициированные сильными микрополями в плазме..............................................................................124

I. Введение...................................................124

II. Влияние электрического микрополя на скорость реакции синтеза ядер..................................................................127

III. Трехчастичная электрон-ионная рекомбинация с

учетом действия микрополей плазмы........................................146

1Y. Распределения магнитного микрополя в плазме.............160

Y. Выводы к главе 4............................................................178

Глава 5. Коротковолновые лазеры с активными средами, инициированными сильным электромагнитным полем............. 181

1. Ведение................................................181

И. Приближение малого сигнала для рентгеновских лазеров с возбуждением ионов ударами осциллирующих

электронов........................................................................................183

111. Ударное усиление в плазме, удерживаемой мощным

лазерным излучением....................................................................193

1Y. Рентгеновский лазер на свободных электронах на базе Z-пинча, структурированного стоячей

электромагнитной волной..............................................................195

Y. Выводы к главе 5....................................................................217

ГЛАВА 6. Лазерный термоядерный синтез с силовым удержанием горячей плазмы....................................................................218

I. Введение......................................................................................218

II. Необходимые условия удержания плазмы пондеромоторной силой лазерного излучения........................222

III. Распространение лазерного излучения вдоль границы "плазма-вакуум". Достаточные условия

удержания..........................................................................................227

1Y. Тепловой баланс удерживаемого объема плазмы..............244

Y. Неустойчивости и конкурирующие процессы.....................248

Y1. Масштабирование (скейлинг) удерживаемой плазмы.... 256

Y11. Выводы к главе 6..................................................................266

ОСНОВНЫЕ ВЫВОДЫ И РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ 268

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА......................................................................271

ВВЕДЕНИЕ

1. Предыстория физики взаимодействия сильного поля с веществом.

Предыстория физики взаимодействия сильного электромагнитного поля с веществом началась около 70-ти лет назад. В начале 30-х годов появились работы ЕЛанчоса [1,2], теоретически исследовавшего вопрос об исчезновении "красных" бальмеровских линий в спектре атомарного водорода во внешнем электрическом поле. Им было показано, что электрические поля с напряженностью Е ~ 106 В/см2 значительно искажают структуру спектра атома водорода: практически остается всего несколько спектральных линий бальмеровской серии, т.е., по-видимому, несколько связанных состояний.

Начавшиеся примерно тогда же исследования ионизированных газов, названных в 1929 году Ленгмюром "плазмой" [3], показали наличие в такой среде значительных микроскопических электрических полей. Рассмотрены впервые эти поля были даже несколько ранее - в 1919 году - И.Хольтсмарком в классической работе [4], посвященной штарковскому уширению линий излучения молекулярных газов (?). К концу 30-х годов за эффектом исчезновения уровней атомов и ионов закрепилось название эффекта Инглиса-Теллера после работ [5,6]. Первой проблемой, имеющей прямое отношение уже к взаимодействию сильного электромагнитного излучения с веществом, была задача об ионизации атома водорода из основного состояния в сильном электрическом поле, рассмотренная Л.ДЛандау квазиклассическим методом [7].

Широкие возможности лабораторных исследований влияния сильного поля на вещество появились с открытием Н.Г.Басовым, А.М.Прохоровым и Ч.Таунсом мазера [8], а затем и реализацией его

оптического аналога - лазера [9]. В начале - середине 60-х годов Ф.В.Бункиным и А.М.Прохоровым [10], Л.В.Келдышем [11], А.М.Переломовым, В.С.Поповым и М.В.Терентьевым [12] были заложены основы физики ионизации и возбуждения атомов (сильным) лазерным излучением. В дальнейшем спектр исследований по взаимодействию лазерного излучения с веществом расширился до чрезвычайности, и к концу 80-х годов появилось много работ по взаимодействию с веществом, собственно, сильного поля. Так как лазерное излучение уже при сравнительно небольших интенсивностях ведет к различным нелинейным эффектам: многофотонной ионизации [10-12], самофокусировке ([13], см. также один из первых обзоров [14]) и другим, и эти эффекты с ростом интенсивности лазерного излучения (или мощности, или энергии) нелинейно нарастают, "дорогу" к изучению взаимодействия сильного поля с веществом проложили именно нелинейные эффекты, усиливающие и концентрирующие лазерное излучение. Первой среди них должна быть названа самофокусировка, предложенная ГААскарьяном [13].

Отдельной областью исследований стала лазерная плазма. Работы по лазерному пробою газов [15], по медленному горению [16], по длинной лазерной искре (здесь наиболее интересна так называемая сплошная искра) [17], по инерциальному термоядерному синтезу [18], рентгеновским лазерам [19] стимулировали большой интерес к физике взаимодействия лазерного излучения (еще сравнительно не очень большой интенсивности) с плазмой. Постепенное увеличение интенсивности лазерного излучения, генерирующего плазму и физические процессы в ней также подготовило почву для работ по сильному лазерному полю.

Работы по физике радиочастотного диапазона электромагнитного излучения в свою очередь дали значительный вклад в нынешнее

понимание взаимодействия сильного поля с веществом. Формулировка Миллером определения пондеромотрной силы в пучке электромагнитного излучения [20] повлекла за собой большое количество работ, посвященных использованию этой силы в различных физических приложенях. Одним из самых интересных было предложение использовать излучение радиодиапазона для удержания горячей плазмы (см. обзор [21]). Эта концепция столкнулась с непреодолимыми трудностями при экспериментальной реализации [21], хотя дальнейшие попытки использовать излучение радиодиапазона для нагрева и удержания горячей плазмы были продолжены (например, в открытом вакууме пучком излучения с длиной волны 3 метра [22]).

Все электромагнитные поля, реализованные экспериментально, вплоть до конца 80-х годов назвать сильными можно было лишь с известными ограничениями. Классическим определением считается: сильным является такое поле, напряженность которого превосходит поле протона на расстоянии, равном боровскому радиусу г : Е а Е

В

= е/г2. Некоторые другие критерии обсуждаются в [23] и, особенно подробно, в [24]. В целом, амплитуда поля Е служит хорошим ориентиром, задачи взаимодействия какого излучения с веществом будут рассмотрены ниже.

Экспериментально подобные амплитуды лазерного излучения были достигнуты в лабораториях Ч.Родса и М.Муру в конце 80-х годов [25,26]. Этот момент и следует считать началом экспериментальной истории взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом.

Еще одна область, где подобные поля существуют и оказывают значительное влияние на протекающие в веществе процессы, является физика звездных атмосфер [27]. Значения среднего электрического микрополя, например, уже внутри солнца (если использовать распределение Хольтсмарка микрополя по амплитудам, см. главу 4) ~

I,3 -1011 В/см, что порядка достигнутой на сегодняшний момент "искусственно" амплитуды напряженности лазерного поля [28]. Электрическое микрополе же, например, внутри белых карликов, должно быть на несколько порядков больше. В рамках рассмотрения коллективных эффектов взаимодействие электрического (и магнитного) микрополя естественного происхождения с веществом тоже должно быть привлечено к анализу.

II. Место исследования в современной физике взаимодействия электромагнитного поля с веществом и актуальность проблемы

Начиная с работ [10-12] стало очевидно, что столь сильные электрические поля при взаимодействии с материей дают весьма быструю ионизацию любого вещества. Наилучшим образом описывает эту полевую ионизацию теория М.ВАммосова, Н.Б.Делоне и В.П.Крайнова [29], дающая, что время такой ионизации атома уже для Е ~ Е составляет всего несколько фемтосекунд, что сопоставимо с одним периодом колебаний лазерного поля. Неудивительно поэтому, что основное внимание уделялось ' и уделяется именно взаимодействию сильного поля с плазмой, хотя имеются работы и по взаимодействию с другими веществами (например, с кристаллической решеткой, которая еще не успела разрушиться [30]). Поэтому базовая проблема взаимодействия сильного поля с веществом разделяется на две, также весьма общие, задачи:

а) распространение мощного излучения (в плазме) с учетом различных нелинейных эффектов, генерируемых этим излучением;

б) действие внешнего сильного поля на плазму.

В а) задачей является расчет поля в определенной точке, и/или динамики светового пучка, и/или динамики лазерного импульса. В б)

задачей является, а что, собственно, делает такое сильное поле с плазмой как с коллективом (заряженных) частиц, и с каждой частицей

- электроном, ионами (и иногда и атомами) в отдельности.

Обе задачи взаимосвязаны, и приведенное разделение достаточно условно. Действительно, легко видеть, что более глубокий анализ а) приводит к существеннейшей коррекции б). Приведем простой, но очень наглядный пример. До недавнего времени анализ распространения излучения (импульса) сверхвысокой интенсивности

Л

(т.е. с пиковой интенсивностью I г = сЕа£/87г, с - скорость света в вакууме) в плазме проводился в рамках нелинейного параболического уравнения (или нелинейного уравнения Шредингера, НУШ [31]). Такого анализа было достаточно для описания основного эффекта - самофокусировки лазерного импульса за счет релятивистско-стрикционной нелинейности [32]. Однако к настоящему времени экспериментально зарегистрированы и более глубокие эффекты

- возникновение кильватерной волны сильного лазерного импульса, и ускорение этой волной плазменных электронов вплоть до релятивистских энергий [33]. Анализ такого электронного тока в рамках НУШ дает крайне неточные результаты, тле. НУШ не описывает продольную дисперсию лазерного импульса. Вследствие этого у модельного импульса НУШ отсутствуют предвестники, т.е. он не разделяется на части, как предсказывает более точное в данных условиях нелинейное волновое уравнение (НВЕ [34]). Последнее уравнение дает, что в основном импульсе остается несколько более половины энергии самоканалирующегося импульса, а остальная энергия уходит в сателлиты. Эти сателлиты гасят сильную кильватерную волну НУШ - действительно, вместо одного втягивающего в волну гладкого движения ускоряемый электрон совершает несколько затухающих осцилляции. Поэтому плотность тока электронов в кильватерной волне

по НВЕ (намного) меньше, чем по НУШ. Соответственно, меньше и магнитное поле, генерируемое этим током, так что распространившиеся в последнее время расчеты спонтанного магнитного поля, генерируемого лазерным импульсом сильного поля при прохождении им плазмы по НУШ [35,36], дающие амплитуды этих полей вплоть до 100 МГ, представляются чрезмерно оптимистическими.

Тем не менее, если и не ставить вопрос: а как в этой точке пространства получилось такое (сильное) электромагнитное поле, а считать это поле заданным, то подобное разделение на задачи а) и б) оправдано. Точно такое же разделение возможно и для для проблемы взаимодействия плазменных микрополей с веществом. Понятно, что при этом задача а) сводится к изучению пространственного, временного и амплитудного распределений этих полей, создаваемых зарядами плазмы и в корне отличается от задачи а) распространения лазерного импульса. А вот задачи б) обоих проблем сходны, так что имеет смысл рассматривать их совместно.

Возвращаясь к проблеме генерации микрополей в плазме, надо сказать, что для электрического поля она исследована достаточно полно. Начиная с Хольтсмарка [4], подробно изучались как амплитудные [37-44], так и временные характеристики [45, 46] этого микрополя. То же самое не может быть сказано о магнитном микрополе, так что задача изучения его характеристик, также как и действия его на плазму, должна быть рассмотрена.

Безусловно, даже при таком разделении задача о действии сильного поля на вещество все равно еще чрезмерно широка. В рамках этой проблемы естественны два ограничения. Во-первых, амплитуда поля предполагается еще не столь большой, чтобы проявились релятивистские эфекты. Для первого из них - релятивистского увеличения массы свободного электрона, движущегося под действием

электромагнитной волны, характерной величиной амплитуды поля служит тси>/е [47]. Здесь т - масса электрона, е - его заряд,

а) - круговая частота осцилляции лазерного поля. Для Ш-лазера Ег соответствует интенсивности излучения = сЕ^ -

2-Ю18 Вт/см2. Таким образом, если ограничиться диапазоном интенсивностей лазерного излучения

I < I < I „

аг гег

16 2

где I для Ш-лазера равна 4,1-10 Вт/см, то будет изучаться только нерелятивистское действие сильного поля на вещество. Реально нижний предел следует несколько опустить, так как поле будет уже "сильным" для ряда эффектов и при меньших значениях Е [23,24], причем эти эффекты будут достаточно хорошо проявляться и при больших полях.

Часто, изучая действие излучения (или шире - поля) на вещество, имеют в виду получить какое-нибудь возбуждение среды. Это требуется как для понимания фундаментальных основ взаимодействия поля с веществом, так и для различных практических приложений. Фундаментальные механизмы взаимодействия поля с веществом исследованы достаточно: все они являются предметом изучения классической и квантовой электродинамики. Что-либо новое здесь можно сделать при рассмотрении взаимодействия с полем объектов неэлектромагнитной природы (см. главу 3 - параграф о прямом возбуждении ядер сильным лазерным полем), хотя все элементарные фундаментальные процессы, по-видимому, известны. Приложения же требуют расширения арены исследований. Например, задача об лазерном инерциальном термоядерном синтезе (1СР), сформулированная более 30-ти лет назад, уже привела к созданию огромных лазерных установок [48,49], а проектируемые установки будут просто грандиозны [50,51]. Соответственно, и физические

эффекты, впервые реализованные на этих больших установках, очень разнообразны. Все они определялись довольно большой (по меркам атомной физики) длительностью мощного лазерного импульса. Получаемая при облучении мишени лазерным излучением плазма обычно термализовалась, т.е. температуры электронной и ионной компонент выравнивались (часто не до конца). Таким образом, действие излучения на вещество в основном шло через тепло. Это тепловое действие излучения наиболее хорошо изу